ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

ТЕРМОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ Ричардсона
эффект, испускание электронов нагретыми телами (твёрдыми, реже - жидкостями)
в вакуум или в различные среды. Впервые исследована О. У. Ричардсоном
в 1900-1901. Т. э. можно рассматривать как процесс испарения электронов
в результате их теплового возбуждения. Для выхода за пределы тела (эмиттера)
электронам нужно преодолеть потенциальный барьер у границы тела;
при низких темпpax тела количество электронов, обладающих достаточной для
этого энергией, мало; с увеличением темп-ры их число растёт и Т. э. возрастает
(см. Твёрдое тело). Главной характеристикой тел по отношению к Т.
э. является величина плотности термоэлектронного тока насыщения Уо (рис.
1) при заданной темп-ре. При Т. э. в вакуум однородных (по отношению
к работе выхода) эмиттеров в отсутствии внешних электрич. полей
величина jo определяется формулой Ричардсона -Д э ш м а н а:

Здесь А - постоянная эмиттера
(для металлов в модели свободных электронов Зоммерфелъда: А = А= 4 л ek²m/h³ = = 120,4 а/К²см²,
где е - заряд электрона, т - его масса, k - Больцмана
постоянная, h - Планка постоянная), Т - темп-pa эмиттера в К, r
- средний Для термоэлектронов разных энергий коэфф. отражения от потенциального
барьера на границе эмиттера; еф - работа выхода. Испускаемые электроны
имеют Максвелла распределение начальных скоростей, соответствующее
темп-ре эмиттера.

При Т. э. в вакуум электроны образуют
у поверхности эмиттера объёмный заряд, электрич. поле к-рого задерживает
электроны с малыми начальными скоростями. Поэтому для получения тока насыщения
между эмиттером (катодом) и коллектором электронов (анодом) создают
электрич. поле, компенсирующее поле объёмного заряда. На рис. 1 показан
вид вольтамперной характеристики вакуумного диода с термоэлектронным катодом.
Плотность тока насыщения jo достигается при разности потенциалов
Vo, величина к-рой определяется Ленгмюра формулой. При V<Vo ток
ограничен полем объёмного заряда у поверхности эмиттера. Слабое увеличение
j при V>Vo связано с Шотки эффектом. Рис. 1 показывает, что
термоэлектронный ток может протекать и в отсутствии внешних эдс. Это указывает
на возможность создания вакуумных термоэлектронных преобразователей тепловой
энергии в электрическую. Во внешних электрич. полях с напряжённостью Е
10^е- 10⁷ в/см к Т. э. добавляется туннельная
эмиссия и Т. э. переходит в термоавтоэлектронную эмиссию.

Величину ф для металлов и
собственных полупроводников можно считать линейно зависящей от Т
в узких интервалах температур Д Г вблизи выбранного

где а температурный коэфф. ф в рассматриваемом
интервале темп-р Д Т. В этом случае формула (1) может быть написана
в виде:

где Ар = А (1-r) ехр
(-еа/fe) наз. р ичардсоновской постоянной эмиттера (однородного
по отношению к работе выхода); ефТ„)--
КТО! ефинтервале темп-р от Т = 0 до Т = Тсохраняет постоянной величины, то ричардсоновская работа выхода отличается
от истинной работы выхода электронов при темп-ре Т=ОК. Величины Ар и
еф(j2)=
f(1/T)= (графикам Ричардсона). У примесных полупроводников
зависимость ф(Т) более сложная, и формула для jотличается
от (2).

Рис. 1. Зависимость плотности тока
j термоэлектронного тока от разности потенциалов V, приложенной
между эмиттером и коллектором электронов (вольтамперная характеристика).

Рис. 2. Плотность термоэлектронного
тока насыщения при различных температурах и работах выхода еср, определяемых
по полному току термоэлектронной эмиссии.

Чтобы исключить входящие в формулу
(1) неизвестные для большинства эмиттеров величины Лиг, зависящие не только
от материала эмиттера, но и от состояния его поверхности (определяются
экспериментально), формулу приводят к виду:

Работа выхода ефпт(Т) мало
отличается по величине от истинной работы выхода  эмиттера etf(T), но
легко определяется по измеренным величинам j, и Т; её наз.
работой выхода по полному току эмиссии. Величина ефТ)
является единственной характеристикой термоэмиссионных свойств эмиттера,
и её знания достаточно для нахождения j(Т) (рис.
2).

Однородными по ф эмиттерами являются
грани идеальных монокристаллов как чистые, так и покрытые однородными плёнками
др. вещества. Большинство употребляемых в практике эмиттеров не однородны,
а состоят из "пятен"с различными ф (эмиттеры поликристаллич. строения;
со структурными дефектами; двухфазные плёночные и др.). Контактные
разности потенциалов между пятнами приводят к появлению над эмиттирующей
поверхностью контактных полей пятен. Эти поля создают дополнит, барьеры
для эмиссии электронов с пятен, где работа выхода меньше, чем средняя по
поверхности, и вызывают аномальный эффект Шотки. Для описания Т. э. неоднородных
эмиттеров в формулу (1) вводят усреднённые эмиссионные характеристики.

Для получения токов больших плотностей,
постоянных во времени, требуются эмиттеры с малыми ф и с большими теплотами
испарения материала; в ряде случаев к термоэлектронным эмиттерам предъявляются
спец. требования (химич. пассивность, коррозионная стойкость и др.). Высокой
термоэмиссионной способностью обладают т. н. эффективные катоды (оксиднобариевые,
оксидноториевые, гексабориды щелочноземельных и редкоземельных металлов
и др.) и нек-рые металлоплёночные катоды (напр., тугоплавкие металлы с
плёнкой щелочных, щёлочноземельных и редкоземельных металлов). Т.
э. лежит в основе действия многих электровакуумных и газоразрядных приборов
и устройств.

Лит.: Р е и м а н А. Л., Термоионная
эмиссия, пер. с англ., М.- Л., 1940; Г апонов В. И., Электроника, т. 1,
М., 1960; Добрецов Л. H., Г о м о ю н ов а М. В., Эмиссионная электроника,
М. 1966; Кноль М., Эйхмейер И. Техническая электроника, пер. с нем., т.
1 М., 1971; X е р и н г К., H и к о л ь с М. Термоэлектронная эмиссия,
пер. с англ., М. 1950; 3 а н д б е р г Э. Я., И он о в H. И. Поверхностная
ионизация, М., 1969; Ф ом е н к о В. С.. Эмиссионные свойства материалов,
К., 1970. Э. Я. Зандберг.